🗊Презентация Истечение газов и паров

Истечение газов и паров

Уравнение первого закона термодинамики для потока Имеется большая группа машин, в которых работа производиться за счет внешней кинетической энергии рабочего тела: паровые турбины, газовые турбины и т.д. При перемещении газа с конечной скоростью по каналу теплота расходуется ни только на изменение внутренней энергии и совершение внешнего работы, но и на приращение внутренней кинетической энергии газа. Таким образом, уравнение первого закона термодинамики для потока в диф. форме : , где dq - подведенное удельное количество теплоты от внешнего источника теплоты. du - изменение удельной внутренней энергии газа. dl′- работа против внешних сил, называемая работай проталкивания. dω2/2 - изменение внешней кинетической энергии рабочего тела (располагаемая работа)

Уравнение первого закона термодинамики для потока mv=aω=const, где m – масса рабочего тела; v - удельный объём; ω - скорость рабочего тела; a - площадь поперечного сечения. Работа по перемещению объема между сечениями I-I и II-II с

Уравнение первого закона термодинамики для потока Работа проталкивания газа dl′=(p+dp)(a+da)(ω+dω)-paω, или dl′=pd(aω)+aωdp, т.к. mv=aω , то dl′=mpdv+mvdp=m(pdv+vdp) Таким образом, элементарная работа dl′=d(pv), а уравнение первого закона термодинамики – dq=du+d(pv)+dω2/2=d(u+pdv)+dω2/2=di+dω2/2 Т.е. подведенное количество теплоты расходуется на изменение внутренней энергии рабочего тела, выполнения работы проталкивания и изменение внешней кинетической энергии рабочего тела. При совершении технической работы lтех и изменении потенциальной энергии di+dω2/2=dq-lтех –gdh При отсутствии теплообмена (адиабатное течение), h1=h2 и lтех=0 , то di+dω2/2=0 или i1-i2=(ω22- ω12) /2

Располагаемая работа при истечении газов Элементарная располагаемая работа равна dω2/2 – бесконечно малому приращению кинетической энергии. dω2/2= -vdp или ωdω= -vdp => если dp>0, то газ сжимается и dω<0 При dp< 0, то газ расширяется и dω> 0 На рисунке, вся располагаемая работа в обратимом процессе 1-2 равна:

Адиабатный процесс истечения газов  

Критическое давление при истечении газа из сопла Массовый секундный расход газа: Массовый расход зависит от отношения p2/p1, если p2=p1, то m=0! Теоретически: при p2↓, то m↑, и при p2/p1=βk pасход m=mmax и при дальнейшим p2↓ и m↓ при p2=0 снова m=0. Практически: при p2/p1<βk – кривая KD. т.к. в уравнении (p2/p1)2/k- (p2/p1)k-1/k – переменная величина, то откуда т.е βk зависит только от показателя адиабаты k т.е зависит от природы рабочего тела. pk= βkp1 – критическое давление в выходном сечении сопла при достижении расхода mmax.

Критическая скорость истечения газа из сопла Т.к. ,а p2/p1=βk=[2/(k+1)]k/(k-1), то т.е критическая скорость газа в канале при зависит только от начальных параметров газа, и его природы. Также Из формулы Лапласа скорость звука в упругой среде где р- давление среды, Па; ρ – плотность среды, кг/м3 Для идеального газа: Т.е скорость распространения упругих деформаций, т.е скорость звука зависит от состояния и природы газа и является прямой функцией температуры.

Критическая скорость истечения газа из сопла Поэтому, если скорость ω≤ωk, то уменьшение внешнего давления передается по потоку и в результате давление перераспределяется в канале и на выходе устанавливается давление равное давлению среды. Если ω=ωk, то и скорость распространения давления будет равной ωk. Давление будет постоянным и неизменным независимо от величины внешнего давления. Следовательно, скорость истечения не может быть больше скорости звука в газе (см. рисунок).

Условия течения газа по каналам переменного сечения Для идеального газа в условиях неразрывности струи: fω=mv, или fdω+ωdf=mdv. Разделив уравнения одно на другое получим: df/f=dv/v+dω/ω После преобразования: df/f=dp(a2-ω2)ω2kp, где а – местная скорость звука Тогда для сопла (dp<0): если (a2-ω2)<0, то ω>a, значит df>0 (диффузор) если (a2-ω2)>0, то ω<a, значит df<0 (сопло) Тогда для диффузора (dp>0): если (a2-ω2)<0, то ω>a, значит df<0 (сопло) если (a2-ω2)>0, то ω<a, значитdf>0 (диффузор) Таким образом, в зависимости от скорости газа при входе, один и тот же канал может быть соплом и диффузором.

Истечение идеального газа из сопла Случай первый: βk <p2/p1<1 т.е. давление внешней р1 среды больше рк. Происходит полное расширение газа от р1 до р2. Скорость в выходном сечении сопла меньше местной скорости звука ω<a. Давление газа на выходе р2 равно давлению внешней среды.

Истечение идеального газа из сопла Случай второй: βk >p2/p1>0 т.е. давление внешней среды р1 меньше рк. Происходит неполное расширение газа а лишь его часть от р1 до рк. Скорость в выходном сечении сопла равна местной скорости звука ω=a. Давление газа на выходе р2 равно критическому давлению. pk= βkp1

Истечение газа из комбинированного сопла Лаваля При истечении газа из комбинированного сопла в окружающую среду с давлением меше критического в самом узком сечении сопла устанавливается критическое давление рк и критическая скорость ωк. В расширяющейся насадке сопла происходит дальнейшее увеличение скорости газа и падение давления до давления внешней среды.

Истечение газов с учетом сил трения С учетом сил трения скорость газа в канале при любом Δр будет меньше обратимого процесса (теоретической скорости). φск=ωд/ω – коэффициент скорости. Или ωд= ω φск. По опытным данным φск=0,96…0,98 При наличии сил трения адиабатный процесс истечения из каналов – необратимый процесс. Потеря кинетической энергии равна: (ω2- ωд2)/2= (ω2- φск ω2)/2=(1- φск2)(ω2/2)= ψ(ω2/2), где ψ= (1- φск2) – коэффициент потери энергии КПД канала ηк= (ωд2/2): (ω2/2)= (ωд2/ω2)= φск2ω2/ω2= φск2 Теплота трения без учета начальной скорости: qтр=ψ(ω2/2)2=ψ(i1-i2) где i1 и i2 – энтальпия рабочего тела в начале и конце обратимого адиабатного процесса расширения

Истечение водяного пара На рисунке показан обратимый процесс 1-2 и 1-2g – необратимый процесс. Видно, что энтальпия в конце расширения в необратимом процессе будет больше, чем в обратимом за счет теплоты трения.